Mise en œuvre de la source DBR à dérive de fréquence

La source à dérive de fréquence à notre disposition est une diode DBR dans laquelle se situe deux réflecteurs multi-réfléchissants, ce qui permet une grande accordabilité en longueur d’onde. Dans un souci de simplification, son fonctionnement sera assimilé à une diode DBR simple dont on peut contrôler la longueur d’onde d’émission entre 1530 et 1560 nm [83]. Cette longueur d’onde est choisie identique à la longueur d’onde de l’oscillateur multimode précédent, soit 1545,3 nm.

En modulant le courant de la section de phase, on module directement la longueur d’onde d’émission autour de 1545,3 nm. En régime continu, l’excursion est limitée à ±0,2 nm par le FSR de la cavité (50 GHz soit 0,4 nm). Au-delà, la longueur d’onde saute au mode suivant (FIGURE 4.15).

FIGURE 4.15 ‒ Représentation simplifiée des modes de la diode DBR et de l’excursion sans saut de mode accessible avec la section de phase.

Temporellement, le profil triangulaire me semble le plus adapté pour la modulation de la longueur d’onde. Ce profil permet théoriquement d’obtenir une dérive de fréquence constante (au signe près) et un spectre plat en sortie de la source. Pour un tel profil, le facteur d’augmentation Brillouin n’est cependant pas donné directement par l’Eq.3.29. Quelle que soit la durée d’impulsion, il faut considérer deux cas selon que la période de modulation 𝑇𝑚𝑜𝑑 du

triangle est inférieure ou supérieure au temps de trajet 𝑇_𝐿 dans la fibre.

Dans le cas 𝑇_𝑚𝑜𝑑 > 𝑇_𝐿, au meilleur instant (FIGURE 4.16a), l’amplitude de modulation effective Δ𝜈𝑒𝑓𝑓 dans la FHNL est de 2_𝑇𝑇𝐿

𝑚𝑜𝑑𝐹𝑆𝑅. Le spectre correspondant est donc moins large que le FSR (FIGURE 4.16e). Au pire instant, lorsque la pente s’inverse au milieu de la FHNL (FIGURE 4.16b), Δ𝜈_𝑒𝑓𝑓 est plus faible et égale à 𝑇𝐿

𝑇𝑚𝑜𝑑𝐹𝑆𝑅. Le spectre correspondant est alors encore moins large (FIGURE 4.16f).

4.2 Conception et caractérisation de l’amplificateur Raman avec pompe à dérive de fréquence

Dans le cas 𝑇𝑚𝑜𝑑< 𝑇𝐿, Δ𝜈𝑒𝑓𝑓 est sensiblement égale au FSR (FIGURE 4.16c,d). Elle varie

légèrement selon le nombre de périodes dans la FHNL et si ce nombre est entier ou non. Les spectres correspondants sont aussi larges que le FSR (FIGURE 4.16g,h).

FIGURE 4.16 ‒ Représentation simplifiée de la modulation de la longueur d’onde au cours de la propagation dans la fibre pour (a) Tmod>TL au meilleur instant, (b) Tmod>TL au pire instant, (c) Tmod<TL au

meilleur instant et (d) Tmod<TL au pire instant. (e), (f), (g), (h) Spectres effectifs correspondants dans la

FHNL.

Partant de l’Eq.3.29 et en supposant la puissance de pompe constante dans la fibre, on peut alors faire l’approximation que le facteur d’augmentation Brillouin est donné par les relations suivantes : 𝐹𝐴𝐵𝑐ℎ𝑖𝑟𝑝,𝑡𝑟𝑖(𝑇𝑚𝑜𝑑> 𝑇𝐿) = 1 +_𝑇𝑇𝐿 𝑚𝑜𝑑 𝐹𝑆𝑅 Δ𝜈𝐵 Eq.4.3 (a) (b) (c) (d) (e) (f) (g) (h)

4- Conception et caractérisation de l’amplificateur Raman

126

Dans le cas de notre FHNL de 2,5 m, nous avons donc besoin de moduler la fréquence à au moins 𝑓𝑚𝑜𝑑 = 80 𝑀𝐻𝑧 =_𝑇1

𝑚𝑜𝑑 ou un de ses multiples pour obtenir le meilleur FAB (Eq.4.4). La figure suivante montre les spectres (FIGURE 4.17a) et les profils temporels (FIGURE 4.17b) obtenus en sortie de la source de pompe à dérive de fréquence pour différentes fréquences de modulation (40 MHz en noir, 60 MHz en rouge, 80 MHz en bleu). Pour chacune d’elle, l’amplitude de modulation a été choisie de sorte de maximiser la largeur spectrale tout en évitant les sauts de mode.

FIGURE 4.17 ‒ (a) Spectre en sortie de la source de pompe à dérive de fréquence pour différentes fréquences de modulation. (Résolution de mesure : 0,05 nm) (b) Ecart-relatif de la puissance instantanée. (Mesure)

La FIGURE 4.17a montre que le spectre ayant une fréquence de modulation de 40 MHz a bien une largeur similaire au FSR (0,4 nm) et est relativement plat. Les pics de part et d’autre de la longueur d’onde centrale sont attribués au fait que la tension électrique appliquée n’est pas parfaitement triangulaire. Nous pensons que les bandes passantes du générateur, du circuit du contrôle et de la diode entraînent un lissage de la consigne triangulaire, notamment au niveau des inversions de pente. Temporellement, la longueur d’onde reste donc plus longtemps aux extrémités qu’au centre.

Pour une raison encore inexpliquée, l’amplitude de modulation sans saut de mode est plus faible à haute fréquence de modulation (~0,4 nm à 40 MHz contre ~0,2 nm à 80 MHz). Une raison envisagée est à nouveau le filtrage des hautes fréquences qui diminue la modulation de courant vue par la source. En accord avec ces observations, Murata et al. ont effectivement mesuré expérimentalement une fréquence de coupure de l’ordre de 100 MHz pour la modulation en fréquence de leur diode DBR à 1,5 µm [84].

On peut alors compenser cette diminution de la modulation en augmentant l’amplitude de la consigne, mais cela semble provoquer aléatoirement des sauts de modes localisés. Une étude plus approfondie de ces effets dynamiques sera nécessaire.

(a)

4.2 Conception et caractérisation de l’amplificateur Raman avec pompe à dérive de fréquence

La FIGURE 4.17b montre que la modulation en longueur d’onde induit une légère modulation d’intensité (de l’ordre de ±1%). Cette modulation n’est pas due à des sauts de mode, mais plutôt à la transmission de la cavité qui n’est pas parfaitement constante sur l’intervalle de 0,4 nm considéré. J’ai retenu la modulation de fréquence à 60 MHz afin de maximiser le nombre de périodes dans la FHNL (0,75) sans pour autant diminuer trop l’amplitude de modulation en longueur d’onde.

FIGURE 4.18 ‒ Schéma simplifié de la diode DBR amplifiée. Les filtres et isolateurs n’apparaissent pas.

La forme d’impulsion est donnée par un SOA situé après la diode DBR (FIGURE 4.18). Celui-ci sert d’interrupteur optique et est contrôlé en courant. Pour éviter les oscillations parasites obtenues avec l’oscillateur multimode, j’ai décidé de retirer le circuit électronique permettant d’ajouter le décalage de tension. La puissance crête n’est alors que de 4,5 mW environ, contre 10 mW avec l’oscillateur multimode. Cette modification du montage rend cependant difficile la comparaison directe avec l’oscillateur multimode.

La FIGURE 4.19 montre le profil temporel obtenu. Celui-ci est choisi de façon à compenser la déformation de l’impulsion dans les amplificateurs 2.1, 2.2 et 2.3, et ne semble pas présenter d’oscillations parasites. Par souci de simplification, la modulation en longueur d’onde et la modulation impulsionnelle ne sont pas synchrones. Puisqu’il y a plusieurs périodes de modulation de la longueur d’onde au sein de l’impulsion, cela ne change rien du point de vue de de l’augmentation du seuil Brillouin.

4- Conception et caractérisation de l’amplificateur Raman

128

4.2.2 Amplification de la source de pompe

Bien qu’ils présentent des problèmes liés à la polarisation, nous avons décidé par simplicité d’utiliser les mêmes étages d’amplification 2.1, 2.2 et 2.3 de la source multimode pour amplifier la source à dérive de fréquence. La figure suivante montre la puissance instantanée en sortie de l’étage 2.3 (FIGURE 4.20a) et le spectre après propagation dans la FHNL (FIGURE 4.25b).

FIGURE 4.20 ‒ (a) Puissance instantanée de la source à dérive de fréquence en sortie de l’étage 2.3. (b) Spectre en sortie de la FHNL (source à dérive de fréquence en noir ; rappel de la source multimode en rouge). (c) Agrandissement spectral de (b). La fréquence de modulation de la longueur d’onde est de 60 MHz. (Mesure)

La puissance crête obtenue est légèrement plus faible qu’avec l’oscillateur multimode (910 W contre 1045 W, 100 µJ contre 117 µJ), mais la propagation dans la FHNL entraîne un élargissement spectral bien moindre grâce au profil temporel moins chahuté. La part utile est ainsi estimée à 100 % contre 40 % au pire avec la source multimode. Les fluctuations de polarisation (non visibles sur la FIGURE 4.20a) sont toujours présentes et de même amplitude qu’avec la source multimode.

La puissance instantanée fait cependant apparaître des oscillations inattendues sur le plateau de l’impulsion (±10 % environ), alors que la modulation d’intensité en sortie de la diode DBR n’est que de ±1%. Ces oscillations ont exactement la même période que la modulation de longueur d’onde.

Les pistes suivantes pouvant expliquer ces oscillations ont été éliminées :

- Amplification de la modulation d’intensité observée en sortie de la diode DBR (FIGURE 4.17a). Cette piste est éliminée car l’amplification dans les étages 2.1, 2.2 et 2.3 est au mieux linéaire, ce qui conserve la modulation relative ; au pire saturée, ce qui aplatit la modulation.

- Conversion de la modulation de longueur d’onde en modulation d’intensité due au filtre en sortie de l’étage 2.1. Cette piste est éliminée car nous avons vérifié que le spectre de la source se situe bien entièrement dans la bande transmise par le filtre. Le profil temporel en sortie du filtre ne présente qu’une faible modulation d’intensité.

4.2 Conception et caractérisation de l’amplificateur Raman avec pompe à dérive de fréquence

L’essentiel de la conversion de la modulation de fréquence en modulation d’intensité semble avoir lieu dans l’étage 2.3. Nous n’avons à ce jour pas la raison exacte de cette conversion. Un travail supplémentaire sur ce sujet est encore nécessaire mais les pistes suivantes sont envisagées :

- Variations de gain avec la longueur d’onde dues au fait que la polarisation ne reste pas bien linéaire. Ce point pourrait être amélioré en retravaillant les soudures de la fibre amplificatrice de l’étage 2.3 (difficiles à réaliser à cause du changement de diamètre de cœur)

- Interférences des modes transverses en sortie de fibre amplificatrice. Il est possible que la fibre amplificatrice de l’étage 2.3 soit légèrement multimode à 1545 nm. Dans ce cas, les modes transverses pourraient voir un gain différent selon la longueur d’onde ce qui entrainerait une modulation d’intensité lors de l’interférence des modes lors du passage de la fibre amplificatrice à la fibre PM 1550.

- Conversion de la modulation de fréquence en modulation d’intensité intrinsèque au spectre du gain de l’amplification dans les fibres dopées. Dans ce cas une solution serait de compenser la modulation d’intensité en amont de l’amplification.

Cette modulation d’intensité aurait été très gênante si l’amplification Raman était co- propagative pour deux raisons. D’une part, le transfert de RIN est tel que la variation de 10 % de la puissance de pompe induirait une variation de la puissance du signal amplifié pouvant aller jusqu’à 60 %. D’autre part les variations de gain associées induiraient un élargissement spectral décrit par la relation 𝜙 =𝜅

2ln 𝒢𝑅 (Eq.2.42). Même si celui-ci est beaucoup plus faible que dans le

cas de la source multimode, l’impact sur les performances du système LIDAR serait considérable (diminution d’un facteur 10 déterminé théoriquement par Nicolas Cézard, en charge de la conception de la partie système du LIDAR).

Nous avons cependant vu que l’amplification Raman contra-propagative permettait de réduire le transfert de RIN. Pour une modulation à 40 MHz, le transfert est nul mais nous avons vu que le FAB était deux fois plus faible pour la pompe (cf. Eq.4.3). À 80 MHz, le transfert est également nul mais l’amplitude de modulation de la pompe en longueur d’onde est moindre (cf. FIGURE 4.17a). J’ai donc retenu la fréquence de modulation de 60 MHz, pour laquelle le transfert de RIN est de 150 % environ, mais qui représente un compromis en termes de FAB et d’amplitude de modulation.

4.2.3 Amplification Raman

Bien que la puissance crête soit plus faible qu’avec la source multimode, nous nous attendons à obtenir une amplification du signal à 1645 nm plus importante grâce à la source à dérive de

4- Conception et caractérisation de l’amplificateur Raman

130

Le profil suivant a été mesuré pour le signal amplifié (FIGURE 4.21).

FIGURE 4.21 ‒ Profil temporel de la puissance signal en sortie de l’étage R2 pour la pompe à dérive de fréquence ayant une modulation de longueur d’onde à 60 MHz. Le profil n’est pas moyenné. (Mesure)

La puissance atteint 345 W crête pour une énergie de 27 µJ. Le profil temporel n’est pas rigoureusement égal à une porte de 100 ns, mais s’en approche. Les oscillations résiduelles, dont la période de 25 ns correspond à un aller-retour dans la FHNL, ne sont dues ni à la consigne ni à la modulation de longueur d’onde. Ces oscillations sont dues à l’établissement du régime stationnaire dans la FHNL lié à la déplétion de la pompe. En effet, à cause de l’amplification Raman contra-propagative, le début de l’impulsion signal à 𝑇 = 0 ne subit pas la déplétion de la pompe mais la provoque. La partie de l’impulsion signal située à 𝑇 = 12,5 𝑛𝑠 voit alors un gain plus faible et ne provoque pas de déplétion de la pompe. Cela entraîne alors un fort gain pour la partie de l’impulsion signal situé à 𝑇 = 25 𝑛𝑠 et ainsi de suite, jusqu’à l’établissement du régime stationnaire. Ces oscillations sont déterministes et peuvent être parfaitement compensées en modifiant le profil temporel de la pompe en amont. Je n’ai pas eu le temps de déterminer le profil permettant une compensation exacte et me suis contenté du profil obtenu sur la FIGURE 4.21, qui présente déjà une légère correction.

Pour s’assurer du bon fonctionnement de l’étage R2, j’ai tracé l’évolution de l’énergie du signal amplifié en fonction de celle de la pompe (FIGURE 4.22), de façon similaire à la caractéristique obtenue pour la source multimode (FIGURE 4.12).

4.2 Conception et caractérisation de l’amplificateur Raman avec pompe à dérive de fréquence

FIGURE 4.22 ‒ Energie du signal amplifié (en sortie) en fonction de l’énergie de pompe (en entrée) pour une source de pompe à dérive de fréquence (en rouge). La courbe théorique (en noir) est obtenue à partir de l’Eq.1.58. Les mesures obtenues avec la source multimode sont rappelées (en bleu).

La FIGURE 4.22 semble confirmer que l’amplification Raman ne sature pas avec la pompe à dérive de fréquence. On ne peut cependant selon moi que dégager des tendances de la courbe théorique obtenue, celle-ci étant entachée de très nombreuses incertitudes (longueur de la FHNL, valeur de 𝑔_𝑅, aire effective, transmission des MUX et des soudures, la plupart de ces termes se retrouvant dans un terme exponentiel).

Il est par ailleurs difficile de mesurer expérimentalement les différentes composantes Stokes Brillouin afin de vérifier le facteur d’augmentation Brillouin obtenu, car les composants optiques nécessaires affecteraient les performances de l’étage R2.

L’amplification obtenue pour le signal amplifié reste très satisfaisante : - l’objectif de 25 µJ à 20 kHz pour une durée de 100 ns est atteint ; - le profil temporel est stable, il ne varie pas d’une impulsion à l’autre ;

- l’amplification Raman ne sature pas et n’est pas limitée par la diffusion Brillouin de la pompe ou du signal, on pourra donc amplifier davantage le signal en augmentant la puissance de pompe (et en réduisant la longueur de FHNL).

À cause du mauvais maintien de la polarisation dû à la difficulté des soudures dans l’étage 2.3, la source conçue est cependant sensible aux effets thermiques qui induisent une variation de l’énergie du signal amplifié. Ce problème peut a priori être résolu en retravaillant les soudures de la fibre amplificatrice de l’étage 2.3.

4- Conception et caractérisation de l’amplificateur Raman

132

Le TABLEAU 4.2 récapitule les différents résultats obtenus avec la source multimode et la source à dérive de fréquence, comparé avec la configuration théorique choisie dans la partie 2.1.5.

Source multimode à dérive de fréquence config. théorique

Sens amplification contra contra contra

Energie imp. signal préamplifié 0,4 µJ (4 W crête) 0,4 µJ (4 W crête) 0,13 µJ (1,3 W crête) Energie imp. pompe 117 µJ (1045 W crête) 100 µJ (910 W crête) 94 µJ (750 W crête) Energie imp. signal amplifié 11 µJ (155 W crête) 27 µJ (345 W crête) 31 µJ (309 W crête) Efficacité de conversion Raman 9,4 % 27 % 33 %

Limite Saturation Energie pompe SBS signal amplifié

TABLEAU 4.2 – Résultats expérimentaux obtenus avec les sources multimode et à dérive de fréquence pour l’étage R2, comparés à la configuration théorique choisie dans la partie 2.1.5.

Le TABLEAU 4.2 montre un accord correct entre la source à dérive de fréquence et la configuration théorique, même si il est difficile d’évaluer précisément l’impact des différentes pertes dans le montage. Il reste maintenant à mesurer la largeur spectrale du signal amplifié obtenu pour vérifier si celui-ci est compatible avec l’utilisation LIDAR prévue (<50 MHz).

 Sauts de modes et amplification Raman contra-propagative

Avant de caractériser spectralement la source obtenue, j’aimerais présenter une configuration originale pour l’amplificateur Raman contra-propagatif. Puisque le transfert de RIN de la pompe au signal est réduit pour les composantes supérieures à 40 MHz, les variations d’intensité dues aux sauts de mode sont également complètement lissées à condition que celles- ci se répètent régulièrement. En augmentant volontairement l’amplitude de modulation de la source DBR, on peut ainsi augmenter l’élargissement spectral et donc le FAB de la pompe. Cela induit des sauts de mode et provoque de fortes variations d’intensité, sans que cela n’ait d’impact sur le signal amplifié.

J’ai utilisé cette technique pour la modulation à 80 MHz, dont l’amplitude était insuffisante pour atteindre 0,4 nm. Le profil temporel en sortie de l’étage 2.3 (FIGURE 4.23a) présente ainsi de fortes variations, mais celles-ci sont régulières à une cadence de 80 MHz. Le spectre en sortie de la diode DBR (FIGURE 4.23b en bleu) est quant à lui irrégulier mais plus large qu’en l’absence de sauts de mode (FIGURE 4.23b en rouge)

4.2 Conception et caractérisation de l’amplificateur Raman avec pompe à dérive de fréquence

FIGURE 4.23 ‒ (a) Puissance instantanée de la source à dérive de fréquence en sortie de l’étage 2.3 pour une modulation à 80 MHz avec sauts de mode. (b) Agrandissement temporel de (a). (c) Spectre en sortie de la diode DBR pour une modulation à 80 MHz avec sauts de mode (en bleu), à 80 MHz sans sauts de mode (en rouge) et à 40 MHz sans sauts de mode (en noir). (Mesure)

Le profil suivant a alors été mesuré pour le signal amplifié (FIGURE 4.24).

FIGURE 4.24 ‒ Profil temporel de la puissance signal en sortie de l’étage R2 pour la pompe à dérive de fréquence ayant une modulation de longueur d’onde à 80 MHz avec sauts de mode. Le profil n’est pas moyenné. (Mesure)

Comme prévu, la FIGURE 4.24 montre un profil temporel du signal amplifié très peu chahuté comparé à celui de la pompe ayant servi à l’amplification. La puissance atteint 300 W crête pour une énergie de 26 µJ, ce qui est légèrement plus faible que les résultats obtenus pour la modulation à 60 MHz. L’amplification Raman étant de toute façon limitée par la puissance de

(a) (c)

4- Conception et caractérisation de l’amplificateur Raman

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L’amplification Raman contra-propagative avec une pompe à dérive de fréquence présentant des sauts de mode semble être une très bonne piste pour augmenter le FAB lorsque le FSR est limitant.